Mesures de susceptibilité magnétique statique

( u .a .) T (K ) H oC o₄G a H oC o 4A l T_RS T_RS

Figure 2.60. Evolution thermique des susceptibilités en courant alternatif des composés HoCo4Al et HoCo4Ga. Les pics étroits indiquent une transition de réorientation de spin.

Afin d’interpréter la nature des larges pics dans les courbes de susceptibilité en courant alternatif, nous nous reportons aux mesures analogues réalisées par Thang sur un monocristal de HoCo4Al [THA96a et THA96c]. Cet auteur a mesuré la susceptibilité en courant alternatif selon différentes directions cristallographiques d’un monocristal de HoCo4Al et a mis en évidence un comportement similaire. La variation thermique de la susceptibilité d’un échantillon de HoCo4Al, dont l’orientation des cristallites est aléatoire présente un pic très étroit pouvant indiquer la température de réorientation de spin. La courbe de susceptibilité en courant alternatif mesurée en appliquant un champ magnétique selon l’axe a du monocristal de HoCo4Al montre un pic très large. Thang a expliqué l’existence de ce pic en termes d’effets des domaines magnétiques étroits et de piégeages des parois (« pinning », en anglais). Ces effets sont très prononcés à basses températures lorsque le champ magnétique est appliqué selon la direction de facile aimantation. Ne disposant pas nous-mêmes de monocristaux pour tester cela, nous retenons l’hypothèse de Thang concernant cette anomalie dans les courbes de susceptibilité en courant alternatif de HoCo4Al et HoCo4Ga.

2.12.3.2 Mesures de susceptibilité magnétique statique

Une autre preuve de l’existence de la réorientation de spin dans HoCo4Al et HoCo4Ga est apportée par les mesures de susceptibilité magnétique statique. Les figures 2.61 et 2.62 comparent les courbes de susceptibilité en courant continu mesurées sur des échantillons sous

forme de poudre libre ou préalablement orientées sous champ magnétique. Lors de ces mesures le champ magnétique appliqué est de 0,1 T.

0 100 200 300 400 500 600 700 800 0 5 10 15 20 Poudre libre Poudre orientée S u scep ti b il ité en co u r a n t co n ti n u (u .a .) T (K ) H oC o₄A l

Figure 2.61. Variation thermique de la susceptibilité magnétique statique de HoCo4Al en poudre libre et orientée sous champ magnétique.

0 100 200 300 400 500 600 700 800 0 5 10 15 20 Poudre libre Poudre orientée Su sc ept ibi li té en c o urant cont inu ( u .a .) T (K ) H oC o₄G a

Figure 2.62. Variation thermique de la susceptibilité magnétique statique de HoCo4Ga en poudre libre et orientée sous champ magnétique.

Rappelons que l’alignement des cristallites à l’intérieur des échantillons orientés est selon l’axe c. Cette direction est imposée par l’alignement sous champ magnétique qui est réalisé à température ambiante, c’est à dire, lorsque la direction de facile aimantation est selon l’axe c. Nous constatons dans les figures 2.61 et 2.62 un brusque renforcement de la

susceptibilité en courant continu des échantillons orientés autour de TRS = 180 et 170 K pour HoCo4Ga et HoCo4Al, respectivement. Cette augmentation correspond à une transition de réorientation de spin. Les valeurs de la TRS sont en très bon accord avec celles déterminées par les expériences de susceptibilité en courant alternatif et avec les résultats obtenus par Thang [THA96a, THA96b, THA96c].

Nous avons donc mis en évidence l’existence de transitions de réorientation de spin dans les composés HoCo4Ga et HoCo4Al grâce aux mesures de susceptibilité (en courant alternatif et continu). Comme nous l’avons démontré auparavant, la contribution du sous-réseau de Co est axiale. La contribution à l’anisotropie du sous-sous-réseau de Ho dépend des paramètres A2⁰ et αJ. Lors de l’étude des composés PrCo4M, nous avons conclu que le coefficient de champ cristallin A2⁰ montre une valeur négative et quasi-constante dans les deux séries de composés étudiés (paragraphe 2.7.2.1). Le signe du paramètre αJ de l’élément de terre rare détermine la contribution à l’anisotropie du sous-réseau de Ho. L’ion Ho³⁺ est caractérisé par un coefficient αJ négatif [STE52, HUT64] favorisant un alignement des moments magnétiques dans le plan de base (a,b), contrairement au sous-réseau de cobalt qui impose une orientation selon l’axe c. Cette compétition est à l’origine des réorientations de spin observées dans nos composés. A une certaine température (TRS), l’anisotropie axiale du sous-réseau de Co domine la contribution planaire du sous-réseau de Ho. Cette dernière diminue en effet fortement avec la température.

2.12.3.3 Evolution thermique de l’angle d’inclinaison de l’aimantation

Pour approfondir la transition de réorientation de spin présente dans nos composés, nous avons mesuré les différentes composantes du vecteur d’aimantation (MX, MY, MZ) en fonction de l’angle de rotation de l’échantillon et de la température (voir chapitre 1). Rappelons que le champ magnétique est appliqué selon l’axe Z, l’angle θ de rotation représente l’angle formé par la direction du champ magnétique appliqué et l’axe c de la structure hexagonale. La figure 2.63 présente les variations angulaires des composantes MX et MZ des composés HoCo4Ga et HoCo4Al à différentes températures.

Ces expériences peuvent nous informer sur la direction de facile aimantation ainsi que sur l’évolution thermique de l’angle d’inclinaison de l’aimantation dans les composés étudiés. La direction de facile aimantation correspond à la valeur de l’angle de rotation θ pour lequel la courbe MZ atteint un point maximum et la courbe MX passe par zéro, simultanément.

-5 0 0 90 180 270 360 T = 300K T = 172K T = 50K M x (µ B /f .u .) θ (°) 0 1 2 3 4 HoCo 4Ga 5 T = 300K T = 172K T = 50K M z (µ B /f .u .) -3 0 0 90 180 270 360 T = 4K T = 180K T = 215K M x (µ B /f .u .) θ (°) 0 0.5 1 1.5 2 2.5 HoCo 4Al 3 T = 4K T = 180K T = 215K M z (µ B /f .u. )

Figure 2.63. Variations angulaires des composantes MX et MZ des composés HoCo4Ga et HoCo4Al à différentes températures.

Selon ces conditions, nous observons trois régions distinctes dans la figure 2.63 :

• Pour les courbes mesurées à 300 et 215 K pour HoCo4Ga et HoCo4Al, respectivement, ces conditions sont remplies pour les angles θ = 0 et 180°. Autrement dit, la direction de facile aimantation est selon l’axe c de la structure hexagonale CaCu5.

• Pour les courbes mesurées à 50 et 4 K pour HoCo4Ga et HoCo4Al, respectivement, ces conditions sont satisfaites pour θ = 90 et 270°. Cela prouve que la direction de facile aimantation est dans le plan de base (a,b).

• Pour les courbes mesurées à 172 et 180 K pour HoCo4Ga et HoCo4Al, respectivement, les conditions sont satisfaites pour quatre angles : 0 ± θRS et 180 ± θRS. De plus, ces angles sont symétriques par rapport à 0 et 180°. Ces mesures nous permettent donc de déterminer l’angle d’inclinaison de l’aimantation par rapport à l’axe c et son évolution thermique.

En conclusion, ces expériences permettent la détermination de l’angle formé par la direction de facile aimantation et l’axe c pendant la réorientation de spin ainsi que l’évaluation de l’intervalle de température de transition. La figure 2.64 présente la variation thermique de l’angle (θC) formé entre la direction de facile aimantation et l’axe c des composés HoCo4Ga et HoCo4Al. Les transitions de réorientation de spin ont lieu à TRS = 180 et 170 K pour HoCo4Ga et HoCo4Al, respectivement. L’intervalle de température de réorientation est d’environ 40 K. Un très bon accord est obtenu avec les résultats des mesures de susceptibilité en courant alternatif et continu.

0 50 100 150 200 250 300 0 20 40 60 80 100 θC (° ) T (K ) HoCo₄A l HoCo₄G a

Figure 2.64. Evolution thermique de l’angle (θC) formé entre la direction de facile aimantation et l’axe c dans les composés HoCo4Ga et HoCo4Al.

Une étude antérieure du composé HoCo5 a démontré l’existence d’une réorientation de spin d’une structure magnétique non-colinéaire en dessous de 200 K à un alignement selon l’axe c des moments magnétiques en dessus de 200 K [DEC82]. La transition se produit dans un intervalle de température d’environ 200 K pour le composé HoCo5. Nous constatons que la substitution de l’aluminium ou du gallium au cobalt dans HoCo5 induit une forte réduction de l’intervalle de transition de réorientation de spin d’environ 200 K à approximativement 40 K. Mais, la température de réorientation de spin est faiblement influencée par la substitution.

Le large domaine thermique d’existence de la structure magnétique non-colinéaire dans HoCo5 a été interprété comme résultant du rôle important des termes supérieurs de champ cristallin dans l’anisotropie magnétocristalline. Au contraire, lorsque le second terme de

champ cristallin domine dans l’anisotropie magnétocristalline, des intervalles de température de transitions beaucoup plus courts sont observés.

Thang et. al. ont calculé les valeurs des paramètres de champ cristallin de deuxième et quatrième ordre à l’aide des courbes d’aimantation sur un monocristal de HoCo4Al [THA96b, THA96c]. Ces résultats montrent une forte réduction du paramètre de champ cristallin de quatrième ordre et une faible influence sur le paramètre de champ cristallin de deuxième ordre lors de la substitution. La forte diminution de ce paramètre est confirmée expérimentalement par l’existence d’une direction de facile aimantation selon l’axe b à basse température dans HoCo4Al, contrairement à une structure conique observée en dessous de 200 K dans HoCo5. Il a été aussi suggéré que la contribution de la maille cristalline influence uniquement la valeur du paramètre de champ cristallin de quatrième ordre, comme cela a été calculé théoriquement [NOR92].

En conclusion, la substitution de l’aluminium au cobalt dans HoCo5 détermine une forte réduction des paramètres de champ cristallin d’ordre supérieurs et influence faiblement le paramètre de champ cristallin de deuxième ordre. Cela se manifeste expérimentalement sous plusieurs formes :

• L’intervalle thermique de la réorientation de spin devient très étroit lors de la substitution. Il passe de 200 K dans HoCo5 à environ 40 K dans HoCo4M.

• La structure magnétique conique dans HoCo5 à basse température se transforme en un alignement planaire des moments magnétiques dans les composés HoCo4M.

• Les valeurs de TRS sont comparables dans HoCo4M et HoCo5. Dans la plupart des composés RCo4M présentant une réorientation de spin nous avons observé que la TRS

augmente lors de la substitution, quel que soit l’élément M utilisé. Cette augmentation est déterminée principalement par la diminution de la contribution axiale à l’anisotropie du sous-réseau de cobalt lors de la substitution, comme démontré auparavant (paragraphe 2.6.3.1). Le même renforcement de la TRS est attendu dans les composés HoCo4M. Néanmoins, nous avons constaté que la température de réorientation de spin est faiblement influencée par la substitution révélant les effets importants de la substitution sur les paramètres de champ cristallin.

2.12.4 Température de compensation

Les courbes de susceptibilité en courant continu mesurées pour HoCo4Al et HoCo4Ga présentent un comportement typique des composés ferrimagnétiques. Une particularité de ces composés est la coexistence des deux températures remarquables : la première liée à la compensation des aimantations des deux sous-réseaux magnétiques, TComp, et l’autre à la réorientation de spin, TRS. Dans le composé HoCo5, la compensation a lieu autour de 85 K. Dans les composés HoCo4Ga et HoCo4Al, les TComp sont respectivement de 180 et 170 K. Nous constatons une augmentation de la température de compensation lors de la substitution de l’aluminium ou du gallium au cobalt dans HoCo5. La réduction de l’aimantation du sous-réseau de Co après la substitution est principalement responsable de l’augmentation de la TComp dans nos composés.

En conclusion, nous avons démontré que la substitution de l’aluminium ou du gallium au cobalt dans HoCo5 a des conséquences importantes sur les caractéristiques magnétiques. L’existence de transitions de réorientation de spin a été mise en évidence dans les composés HoCo4Ga et HoCo4Al. Si dans HoCo5 cette transition s’effectue d’une structure magnétique non-colinéaire à une structure axiale, dans les composés substitués, cette transition se manifeste par une réorientation de l’aimantation du plan de base à l’axe c. La substitution influence fortement les paramètres de champ cristallin d’ordre supérieurs. Ces effets sont observables dans les changements de la nature et de l’intervalle thermique des réorientations de spin dans les composés substitués.

2.13 Les composés ErCo

₄

Al et ErCo

₄

Ga

Nous analysons maintenant les propriétés structurales et magnétiques des composés ErCo4Al et ErCo4Ga. Les expériences de diffraction des rayons X ont démontré que seul le composé ErCo4Ga est monophasé. La phase ErCo4Al présente, quant à elle, des impuretés. Une analyse de la stabilité de la structure CaCu5 a été détaillée lors du paragraphe 2.3.2.

2.13.1 Diffraction des neutrons

Nous avons réalisé des mesures de diffraction des neutrons sur le composé ErCo4Ga afin de déterminer ses caractéristiques structurales et magnétiques à l’échelle microscopique. La phase ErCo4Al présentant des impuretés, elle n’a pas fait l’objet d’expériences de diffraction neutronique. Le tableau 2.17 résume les principaux résultats des analyses de Rietveld de diagrammes de diffraction des neutrons enregistrés à 300 K sur ErCo4Ga.

ErCo4Ga T (K) 300 λ (Å) 1,28 Instrument D1B a (Å) 4,965(1) c (Å) 4,025(1) µEr 1a (µB) 1,6 (1) µCo 2c (µB) 0,8(1) µCo 3g (µB) 1,2(1)

Dir. Facile Aimantation axe c

Occupation 2c (%Co) 90 (2) Occupation 3g (%Co) 73 (2) χ2 RBragg (%) ; Rmag (%); Rwp(%) 14,8 9,7 ; 9,9 ; 12,3

Tableau 2.17. Paramètres cristallographiques, magnétiques et facteurs de confiance obtenus par affinement de Rietveld des diagrammes de diffraction neutronique à 300 K du composé ErCo₄Ga.

Les paramètres de maille obtenus lors des analyses de Rietveld du diffractogramme neutronique de ErCo4Ga sont en bon accord avec ceux déterminés par la diffraction des rayons X à 300 K. Les atomes de Ga préfèrent occuper le site 3g de la structure CaCu5. Ce résultat a été discuté en détail lors de l’étude des composés à base d’yttrium. La figure 2.65 présente un exemple de diagramme de diffraction des neutrons enregistré pour le composé ErCo4Ga à 300 K (D1B). Les analyses de Rietveld ont prouvé l’absence des dumb-bells de Co dans ErCo4Ga. Ce résultat est aussi conforté par la réduction du rapport c/a lors de la substitution du gallium au cobalt dans ErCo5 (voir paragraphe 2.4), indiquant une expansion de la maille dans le plan de base (a,b).

10 20 30 40 50 60 70 80 90 0 1x10⁴ 2x104 3x104 4x10⁴ 5x10⁴ 6x10⁴ 7x104 In te n si té (u .a .) 2 θ (°)

ErC o

₄

G a

T = 300 K ; D 1B

λ

= 1,28 A

^o

Figure 2.65. Diagramme de diffraction neutronique du composé ErCo4Ga à 300 K. Les deux séries de traits verticaux représentent respectivement les positions des pics de diffraction nucléaire et magnétique. La différence entre les intensités observées et calculées lors de l’affinement est tracée en bas de la figure.

L’affinement du diagramme de diffraction neutronique de ErCo4Ga a démontré la présence d’un couplage ferrimagnétique entre les moments magnétiques des sous-réseaux de cobalt et d’erbium. Les mesures magnétiques confirment ce couplage ferrimagnétique dans les deux composés étudiés. La somme des moments magnétiques déterminés par la diffraction neutronique est en très bon accord avec les mesures d’aimantation réalisées à 300 K pour le composé ErCo4Ga. De plus, la direction de facile aimantation à température ambiante suit l’axe c de la structure hexagonale.

2.13.2 Direction de facile aimantation

Le caractère direction uniaxiale de facile aimantation à 300 K a été déterminée par mesures de diffraction des rayons X sur des échantillons orientés sous champ magnétique. Ces expériences montrent une orientation des moments magnétiques selon l’axe c pour les deux composés ErCo4Ga et ErCo4Al. Cela confirme le résultat obtenu par diffraction neutronique sur le composé ErCo4Ga.

2.14 Conclusions

Notre analyse de la stabilité des phases RCo5-xAlx et RCo5-xGax a démontré que la présence de ces éléments de substitution augmente le domaine de stabilité de la phase CaCu5, mais les effets du gallium sont beaucoup plus remarquables. Les substitutions des éléments M au cobalt dans les composés RCo5 produisent une expansion du volume de la maille cristalline. Quant aux propriétés magnétiques, la température d’ordre magnétique et l’aimantation du sous-réseau de cobalt sont fortement réduites lors de la substitution.

Grâce aux expériences de diffraction des neutrons nous avons mis en évidence l’occupation préférentielle des atomes substituants M au cobalt pour le site cristallographique 3g de la structure CaCu5. Cela a été relié à des effets stériques, thermodynamique ou des distances inter-atomiques entre les atomes R et M dans la structure CaCu5. L’aimantation et l’anisotropie uniaxiale du sous-réseaux de cobalt diminuent lors du passage de YCo5 à YCo4M, quel que soit l’élément M. Cela est dû aux hybridations 3d-p entre le cobalt et les éléments p substituants.

Dans certains composés RCo4M avec R = Pr, Nd, Dy et Ho, des phénomènes de réorientation de spin ont été mis en évidence et analysés dans le modèle à deux sous-réseaux magnétiques. Ce comportement peut être associé à des effets magnéto-élastiques comme la thermodiffraction neutronique l’a montré dans les composés PrCo4M. Les phases PrCo4M présentent aussi des processus d’aimantation de premier ordre (FOMP) dans les isothermes d’aimantation enregistrées à basse température.

Le couplage d’échange entre les sous-réseaux magnétiques de Gd et Co dans les composés GdCo4M et GdCo4B a été analysé par des mesures de diffusion inélastique des neutrons. L’hybridation 3d-p influences peu ce couplage pourtant ses effets sur les propriétés magnétiques (MS et TC) sont importants.

En conclusion, nous avons mené une analyse systématique les propriétés structurales et magnétiques des composés de type RCo4Al et RCo4Ga. Un résumé de tous ces résultats est proposé dans la figure 2.66 qui présente les diagrammes de phases magnétiques des composés RCo5, RCo4Al et RCo4Ga.

0 200 400 600 800 1000

T (K)

axe c incliné plan (a,b)

ErCo

4

Ga

ErCo

4

Al

ErCo

5

HoCo

4

Ga

HoCo

4

Al

HoCo

5

DyCo

4

Ga

DyCo

4

Al

DyCo

5

TbCo

4

Ga

TbCo

4

Al

TbCo

5

GdCo

4

Ga

GdCo

4

Al

GdCo

5

NdCo

4

Ga

NdCo

4

Al

NdCo

5

PrCo

4

Ga

PrCo

4

Al

PrCo

5

YCo

4

Ga

YCo

4

Al

YCo

5

Figure 2.66. Diagrammes de phases magnétiques des composés RCo₅, RCo₄Al et RCo4Ga (R = Y, Pr, Nd, Gd, Tb, Dy, Ho et Er).

Bibliographie

[AME02] K.B. Ameen et M.L. Bhatia, J. Alloys and Comp., sous presses (2002).

[AST85] G. Asti, F. Bolzoni, F. Leccabue, R. Panizzieri, L. Pareti et S. Rinaldi, J. Appl. Phys., 58 (1985) 1924.

[AST90] G. Asti, dans « Ferromagnetic Materials », vol. 5, ed. K.H.J. Buschow et E.P. Wolfarth, Elsevier, North-Holland, Amsterdam, 1990.

[AST94] G. Asti, IEEE Trans. Mag., 30 (1994) 991.

[BOE88] F.R. de Boer, R. Boom, W.C.M. Mattens, A.R. Miedema et A.K. Niessen « Cohesion in metals. Transition metal alloys » vol.1, ed. F.R. de Boer et D.G. Pettifor, North-Holland, Amsterdam,1988.

[BRO72] F.A.J. Den Broder et K.H.J. Buschow, J. Less Comm. Metals, 26 (1972) 65. [BUS66] K.H.J. Buschow, Z. Metallk, 57 (1966) 728.

[BUS68] K.H.J. Buschow et A.S. van der Goot, J. Less Comm. Metals, 14 (1968) 323. [BUS69] K.H.J. Buschow et A.S. van der Goot, J. Less Comm. Metals, 17 (1969) 249. [BUS71] K.H.J. Buschow, Philips Res. Repts, 26 (1971) 49.

[BUS72] K.H.J. Buschow, J. Less Comm. Metals, 29 (1972) 283. [BUS74] K.H.J. Buschow, J. Less Comm. Metals, 37 (1974) 91. [BUS77] K.H.J. Buschow, Rep. Prog. Phys., 40 (1977) 1179.

[BUS98] K.H.J. Buschow, F.M. Mulder et R.C. Thiel, J. Alloys and Comp., 275-277 (1998) 498.

[BUR90] E. Burzo, A. Chelkowski et H.R. Kirchmayr, « Magnetic Properties of Metals », vol. 19, subvol. d2, Landolt-Börnstein, Springer-Verlag, Berlin, 1990.

[BUR96] E. Burzo, S. Bodea, D. Pop, V. Pop, R. Ballou et Gh. Borodi, J. Alloys and Comp., 242 (1996) L5.

[CAM72] I.A. Campbell, J. of Physics F, 2 (1972) L47.

[CAS00] E.N. Caspi, H. Pinto et M. Melamud, J. Appl. Phys., 81 (2000) 416. [CHA00a] C. Chacon Thèse, Université Joseph Fourier, 2000.

[CHA00b] C. Chacon et O. Isnard, J. Solid State Chem., 154 (2000) 242. [CHA01] C. Chacon et O. Isnard, J. Appl. Phys., 89 (2001) 447.

[CHU82] Y.C. Chuang, C.H. Wu et H.B. Chang, J. Less Comm. Metals, 83 (1982) 235. [CHU85a] Y.C. Chuang, C.H. Wu et H.B. Chen, J. Less Comm. Metals, 106 (1985) 41. [CHU85b] Y.C. Chuang, C.H. Wu et H.B. Chen, J. Less Comm. Metals, 106 (1985) 219. [DEC82] B. Decrop, J. Deportes, D. Givord, R Lemaire et J. Chapert, J. Appl. Phys., 53 (1982) 1953.

[DEP77] J. Déportes, Thèse, Université de Grenoble, 1977.

[DUC93] N.H. Duc, T.D. Hien, D. Givord, J.J.M. Franse et F.R. de Boer, J. Magn. Magn. Mater., 124 (1993) 305.

[DUC95] N.H. Duc et D. Givord, J. Magn. Magn. Mater., 151 (1995) L13.

[DUC97] N.H. Duc, dans « Handbook on the Physics and Chemistry of Rare Earths », vol. 24, ed. K.A. Gschnieder, Jr. et L. Eyring, Elsevier Science, Amsterdam, 1997.

[ELE74] J.B.A.A. Elemans et K.H.J. Buschow, Phys. Stat. Sol. (a), 24 (1974) 393. [FEL89] I. Felner, A. Grayesvsky et N. Kaplan, J. Magn. Magn. Mater., 81 (1989) 179.

[FRA93] J.J.M Franse et R.J. Radwanski, dans « Handbook of Magnetic Materials », vol. 7 ed. K.H.J. Buschow, Elsevier, North-Holland, Amsterdam, 1993.

[FRE85] M. A. Fremy, D. Gignoux, J.M. Moreau, D. Paccard et L. Paccard, J. Less-Comm. Met., 106 (1985) 251.

[GIV99] D. Givord et D. Courtois, J. Magn. Magn. Mater., 196-197 (1999) 684. [HAU40] W. Haucke et R.T. Werner, Zeits f. Anorg. Allg. Chemie., 244 (1940) 17. [HEW79] A. Hewat, Acta Cryst., A 35 (1979) 248.

[HUT64] M.T. Hutchings, Solid State Phys., 16 (1964) 227.

[IDO90] H. Ido, K. Konno, S.F. Cheng, W.E. Wallace et S.G. Sankar, J. Appl. Phys., 67 (1990) 4638.

[IDO91] H. Ido, K. Konno et T. Ito, J. Appl. Phys., 69 (1991) 5551.

[IDO92] H. Ido, K. Konno, T. Ito, S.F. Cheng, S.G. Sankar et W.E. Wallace, J. Magn. Magn. Mater., 104-107 (1992) 1361.

[KLE75] H.P. Klein, A. Menth et R.S. Perkins, Physica B, 80 (1975) 153.

[KON92] K. Konno, H. Ido et K. Maki, J. Magn. Magn. Mater., 104-107 (1992) 1369.

[KON93] K. Konno, H. Ido, S.F. Cheng, S.G. Sankar et W.E. Wallace, J. Appl. Phys., 73 (1993) 5929.

[KUZ74] Y. B. Kuz'ma et N.S. Bilonizhko, Sov. Phys. Crystallogr., 18 (1974) 447. [LIU94] J.P. Liu, Thèse, Université d’Amsterdam, 1994.

[LOE91] M. Loewenhaupt et I. Sosnowska, J. Appl. Phys., 70 (1991) 5967.

[LOE94] M. Loewenhaupt, P. Tils, K.H.J. Buschow, R.S. Eccleston, J. Magn. Magn. Mater., 138 (1994) 52.

[LOE96] M. Loewenhaupt, P. Tils, K.H.J. Buschow et R.S. Eccleston, J. Magn. Magn. Mater., 152 (1996) 10.

[MA91] B.M. Ma, E.B. Boltich, S.G. Wallace, S.K. Malik et C.V. Tomy, J. Appl. Phys., 69 (1991) 6061.

[MAG99] « Magnétisme » vol. I, sous la direction d’Etienne du Trémolet de Lacheisserie, Grenoble, 1999.

[MAR01] F. Maruyama, J. Alloys and Comp., 320 (2001) 7.

[MOZ95] O. Moze et K.H.J. Buschow, J. Magn. Magn. Mater., 146 (1995) 111.

[MUL94] F.M. Mulder, R.C. Thiel, D.P. Middleton et K.H.J. Buschow, J. Alloys and Comp., 210 (1994) 255.

[MUL95] F.M. Mulder, R.C. Thiel, L.J. de Jongh et K.H.J. Buschow, J. Magn. Magn. Mater., 150 (1995) 25.

[NES59] E.A. Nesbitt, J.H. Wernick et E. Corenzwit, J. Appl. Phys., 30 (1959) 365.

[NOR90] L. Nordström, O. Eriksson, M.S.S. Brooks et B. Johansson, Phys. Rev B, 41 (1990) 9111.

[NOR92] L. Nordström, M.S.S. Brooks et B. Johansson, J. Phys. Condens. Mater., 4 (1992) 3261.

[PAR92] L. Pareti, M. Solzi et G. Marusi, J. Appl. Phys., 72 (1992) 3009. [PEA80] W.B. Pearson, Zeitschrift für Kristallographie, 151 (1980) 301.

[PEA85] « Pearson’s Handbook of Crystallographic Data for Intermetallic Phases », vol. 2, ed. P. Villars et L.D. Calvert, American Society for Metals, 1985.

[POP01] V. Pop, I. Chicinaş et N. Jumate, « Fizica materialelor. Metode experimentale ». Presa Universitarǎ Clujeanǎ, Cluj-Napoca, 2001 (en roumain).

[RAD86] R.J. Radwanski, J. Magn. Magn. Mater., 62 (1986) 120. [RAY77] G.V. Raynor, J. Less-Comm. Met., 53 (1977) 167.

[ROU91] C.D. Rousti, J.K. Yakintos et E. Gamari-Seale, J. Magn. Magn. Mater., 102 (1991) 275.

[ROU97] C.D. Rousti, J.K. Yakintos et E. Ressouche, J. Alloys and Comp., 256 (1997) 61. [ROU98] C.D. Rousti, J. Alloys and Comp., 275 - 277 (1998) 27.

[ROT73] F. Rothwarf, H.A. Leupold, J. Greedan, W.E. Wallace et Dilip K. Das, Int. J. Magn., 4 (1973) 267.

[SCH01] P. Schobinger-Papamantellos, G. André, J. Rodriguez Carjaval, O. Moze, W. Kocklmann, L.D. Tung et K.H.J. Buschow, J. Magn. Magn. Mater., 231 (2001) 162.

[SCH94] P. Schobinger-Papamantellos, D.P. Middelton et K.H.J. Buschow, J. Appl. Phys., 206 (1994) 189.

[SEA92] V.F. Sears, Neutron news, 3 (1992) 26. [SHI59] G. Shirane, Acta Cryst., 12 (1959) 282.

[STE52] K.W.H. Stevens, Proc. Phys. Soc., A65 (1952) 205.

[STE01] L. Steinbeck, M. Richter et H. Eschrig, Phys. Rev. B, 63 (2001) 184431. [STR79] R.L. Streever, Phys. Rev. B, 19 (1979) 2704.

[STR88] K.J. Strnat, dans « Ferromagnetic materials », vol. 4, ed. E.P. Wohlfarth et K.H.J. Buschow, Elsevier Science North - Holland, Amsterdam, 1988.

[SUC54] W. Sucksmith et F.R.S. Thompson, Proc. Roy. Soc., 225 (1954) 362. [TAS75] F. Tasset, Thèse, Université de Grenoble, 1975.

[TAY75] K.N.R. Taylor et C.A. Poldy, J. Phys F: Metal Phys., 5 (1975) 1593.

[TEA68] E.T. Teatum, K.A. Gschneidner et J.T. Waber, Los Alamos Report, LA-4003, University of California (1968).

[THA96a] C.V. Thang, P.E. Brommer, J.H.P. Colpa, E. Brück, A.A. Menovsky, N.P. Thuy et J.J.M. Franse, J. Alloys and Comp., 245 (1996) 100.

[THA96b] C.V. Thang, N.P. Thuy, T.D. Hien, J.J.M. Franse, J.H.P. Colpa, P.E. Brommer et E. Brück, J. Magn. Magn. Mater., 157/158 (1996) 643.

[THA96c] C.V. Thang, Thèse, Université d’Amsterdam, 1996.

[THA98a] C.V. Thang, N.P. Thuy, P.E. Brommer et J.J.M. Franse, J. Magn. Magn. Mater., 186 (1998) 386.

[THA98b] C.V. Thang, N.H. Duc, M.M. Tan, N.P. Thuy, E. Brück, P.E. Brommer et J.J.M. Franse, J. Magn. Magn. Mater., 177-181 (1998) 819.

[THU88] N.P. Thuy, J.J.M. Franse, N.M.Hong et T.D. Hien, J. de Physique, C8, 49 (1988) 499.

[TUN99] L.D. Tung et K.H.J. Buschow, J. Alloys and Comp., 291 (1999) 37. [VEL68] W.A.J.J. Velge et K.H.J. Buschow, J. Appl. Phys., 39 (1968) 1717. [VOG47] R. Vogel et W. Fülling, Metallforchung, 2 (1947) 97.

[WER59] J.H. Wernick et S. Geller, Acta Cryst., 12 (1959) 662.

[ZLO02a] C. Zlotea et O. Isnard, J. Magn. Magn. Mater., 242-245 (2002) 834 ; C. Zlotea et O. Isnard, J. Magn. Magn. Mater., 253 (2002) 118.

[ZLO02b] C. Zlotea et O. Isnard, J. Alloys and Comp., 346 (2002) 29.

CHAPITRE 3

Effets de la substitution du fer au cobalt

Dans le document Etude cristallographique et magnétique de composés intermétalliques à base d’éléments de terre rare, de cobalt et d’éléments p, dérivant de la structure CaCu5 (Page 153-169)